ENS ULM groupe C/S - Physique - Session de 1998
I) Caractéristique d’une diode à vide1.1) Charge d’espace
1) Si l’anode est à un potentiel positif, elle attire les électrons : le circuit est fermé et il circule un courant conventionnel en sens contraire du sens de déplacement des électrons, la diode est passante sinon l’anode repousse les électrons et si son potentiel devient négatif et assez grand en valeur absolue, ceux ci ne l’atteignent pas : le courant est nul et la diode est bloquée.
2) Le théorème de l’énergie cinétique, entre départ de la cathode et arrivée sur l’anode, s’écrit
Ec−eV0=−e(0−U)⇒Ec=e(V0+U)≥0 et donc U≥−V0 quand l’intensité est non nulle ; alors elle vaut j0 S ; la courbe caractéristique représentative de I en fonction de U est donnée ci-dessous.
ΔV+ρε0=0 et V=V(x) ⇒d2Vdx2+ρε0=0
et théorème de l’énergie cinétique entre départ et abscisse x :
12mv2=e[V0+V(x)] ⇒v=√2em[V0+V(x)]
4) On appelle j la valeur du produit − ρ v d’où ρ = − j / v ; on remplace v par son expression dans l’expression de ρ qu’on reporte dans l’équation de Poisson ; on multiplie les deux membres de l’équation obtenue par dV / dx et on intègre sans oublier la constante d’intégration déterminée par la valeur du potentiel Ve à l’abscisse xe où le champ électrique, c’est-à-dire − dV / dx, s’annule ; à cette abscisse, le potentiel possède un extremum qui est un minimum car la charge d’espace est négative et la dérivée seconde du potentiel est positive ; le minimum n’est pas forcément compris entre 0 et d ; la relation obtenue s’écrit :
(dVdx)2=4jε0√m2e(√V0+V(x)−√V0+Ve)
En prenant la racine, selon que la fonction V(x) est croissante ou décroissante, il faut introduire un signe + ou − :
dVdx=±√4jε0√m2e(√V0+V(x)−√V0+Ve)1/2 avec +si dVdx>0 et − si dVdx<0,V(xe)=Ve,(dVdx)xe=0
Pour que la racine soit définie, il faut V(x) > Ve dans l’hypothèse j > 0. On sépare les variables et afin d’éliminer la racine, on pose :
u2=√V0+V(x)−√V0+Veavecu≥0 d’où 2udu=dV2√V0+V(x)
et après remplacement de du et u dans l’équation donnant dV / dx et simplification par u, on obtient :
(u2+√V0+Ve)du=±dx4√4jε0√m2e
ce qui s’intègre en tenant compte que u = 0 en x = xe sous forme :
u(u23+√V0+Ve)=±12√jε0√m2e(x−xe)
En remplaçant u par sa valeur, il reste :
23√ε0j√2em(√V(x)+V0−√Ve+V0)1/2(√V(x)+V0+2√Ve+V0)=±(x−xe)
5) Quand x varie de 0 à d, le potentiel est continu (par définition d’un potentiel) et en supposant le champ électrique continu dV / dx est continu ; on suppose que la fonction potentiel passe par un minimum pour une abscisse xe = xmin comprise entre 0 et d (on pourrait aussi avoir le minimum mathématique pour une abscisse négative : alors le potentiel le plus bas serait V = 0 en x = 0 ) ; on pose Ve = Vmin. Les points atteint par les électrons vérifient la condition :
12mv2=e[V0+V(x)]≥0 soit V(x)≥−V0
qu’on étudie graphiquement sur le graphe ci-dessous :
{cas 1 −V0>Vmin⇒x≤x1et état bloqué I=0cas 3 −V0<Vmin⇒x∈[0,d] et état saturé I=j0Scas 2 −V0=Vmin⇒x∈[0,d], état intermédiaire 0<I<j0S
Dans le cas 1, les électrons ne peuvent dépasser l’abscisse x1 : l’intensité est nulle d’où le terme état bloqué ; dans le cas 2, tous les électrons émis atteignent l’anode : l’intensité est la plus grande possible d’où le terme état saturé, l’intensité vaut j0S ; dans le cas 3, la vitesse des électrons s’annule dans le plan d’abscisse xmin endroit où le champ électrique est nul : des électrons peuvent repartir en sens positif et d’autres en sens négatif : une partie des électrons peut atteindre l’anode et le reste repart vers la cathode, l’intensité du courant est intermédiaire entre les valeurs extrêmes 0 et j0S. Se souvenir que dans l’état intermédiaire Vmin + V0 = 0.
12mv(x)2=e[V(x)−Vmin]
aussi bien pour un électron qui se déplace en sens positif que pour un électron qui se déplace en sens négatif. Ceci prouve que la vitesse a même valeur absolue pour les deux électrons mais elle diffère par le signe.
Pour x > xmin, on a la densité de courant algébrique :
−jc=ρv<0 avec jc=IS>0 ⇒ j=jc=IS
Pour x < xmin, on a superposition de deux densités de courant algébriques. Pour la première :
j1=−j0=ρ1v<0
et en vertu de la loi des nœuds, pour la seconde :
j2=j0−jc=−ρ2v>0
avec une densité totale de charges :
ρ=ρ1+ρ2=−j0v−j0−jcv=−2j0−jcv ⇒ j=2j0−jc
On vérifie ainsi l’hypothèse j constante par morceaux.
7) En tenant compte des expressions de j et des relations Ve=Vminet Vmin + V0 = 0, la dernière relation obtenue dans la question n° 4 s’écrit :
Si x<xmin: 23√ε02j0−jc√2em(V(x)+V0)3/4=−(x−xmin) Si x>xmin: 23√ε0jc√2em(V(x)+V0)3/4=+(x−xmin)
On impose les conditions aux limites :
V(0)=0etV(d)=U
d’où les deux relations :
23√ε02j0−jc√2emV03/4=xminet23√ε0jc√2em(U+V0)3/4=d−xmin.
En remplaçant jc par I / S dans la dernière élevée au carré, on obtient :
I=p(U+V0)3/2 avec p=4ε09√2emS(d−xmin)2
alors que la première élevée au carré donne :
x2min=j02j0−jc[4ε09j0√2emV3/20]
8) En x = xmin(+), la densité de courant algébrique vaut −jc = ρv et a une valeur finie ; or la vitesse v s’annule en ce point : la densité de charges est y donc infinie. En imposant les continuités du potentiel et du champ électrique, on impose un minimum de la fonction potentiel et l’annulation du champ électrique en x = xmin ; pour cette raison l’énergie potentielle d’un électron y est maximale et son énergie cinétique minimale s’annule ainsi que sa vitesse. La densité de charges d’espace s’exprime par la relation :
ρ(x)=−ε0d2Vdx2
et d’après les résultats de la question n°7 :
[V(x)+V0]3/2α(x−xmin)2 ⇒V(x)+V0α(x−xmin)4/3
d’où :
d2Vdx2α(x−xmin)−2/3 ⇒ ρ(x)α(x−xmin)−2/3
La constante de proportionnalité est différente selon la position de x par rapport à xmin. La fonction potentiel est continue en x = xmin puisque V(x) + V0 est proportionnel à (x −xmin) 4/3, ici encore avec une constante de proportionnalité différente selon la position de x par rapport à xmin. On applique le théorème de Gauss à un cylindre délimité par deux sections droites d’abscisses x1< xmin et x2 > xmin :
[E(x2)−E(x1)]S=Sε0x2∫x1ρ(x)dx=Sε0[A1xmin∫x1dx(x−xmin)2/3+A2x2∫xmindx(x−xmin)2/3]
ε0[E(x2)−E(x1)]=−3A1(x1−xmin)1/3+3A2(x2−xmin)1/3.
Si x1 et x2 tendent vers xmin , E(x1) et E(x2) tendent vers la même valeur. Le champ électrique et la fonction potentiel sont bien des fonctions continues de x. Le calcul de la question n° 7 est acceptable.
3,0.10−6m<xmin<4,3.10−6mdel′ordreded/50
On peut donc négliger xmin devant d à environ 2 % près. Tout se passe comme si la cathode était en réalité en x = xmin à un potentiel −V0 où le champ électrique serait nul et d’où les électrons partiraient vers l’anode avec une vitesse nulle ; on parle de cathode virtuelle ; dans notre cas, elle est quasiment confondue avec la cathode réelle ; ci-dessous, l’allure de la courbe ( abscisses non proportionnées) :
L’intensité I = p (U + V0)3/2 s’annule si U = − V0 = − 0,1 V et est maximale si U ≥ Umax = (j0S / p)2/3 −V0 or p ≈ 1,75.10−4 unités S.I. d’où Umax ≈ 16,6 V. La résistance dynamique de la diode est :
R=dUdI=23p(V0+U)1/2 ; U = 1 V ⇒ R=3,6.103Ω
et la résistance statique :
R′=UI=4,9.103Ω
10) dxdt=v=√2em[V0+V(x)] ;
si x>xmin≈0 , (23√ε0jc√2em)2/3[V(x)+V0]1/2=x2/3
dt=(23√ε0jc√2em)2/3√m2edxx2/3
et par intégration :
t=3(49ε0jcm2ed)1/3
Or si U = 1 V
jc=pS(U+V0)3/2=67,3A.m−2 et t=9,6.10−10s
Si on ne tient pas compte de l’effet des autres électrons, en prenant la cathode à un potentiel nul avec des électrons d’énergie eV0, on a :
mdvdt=−eE=eUd
v=eUmdt+√2eV0m et d=eU2mdt2+√2eV0mt ⇒ t=dU√2em(√U+V0−√V0)=4,9.10−10s
11) Si r > rmin , l’équation de conservation de la charge, avec jc module de la densité de courant en r = ra , implique :
−ρv=I2πrL=jcrar.
Si r < rmin , en appelant j20 le module de la densité de courant des électrons qui reviennent sur la cathode en r = rc , les deux densités de courant algébriques sont :
ρ1v=−j0rcr et −ρ2v=j20rcr avec I=2πrcL(j0−j20)=2πraLjc d’où j20=j0−jcrarc
La densité totale de charges est :
ρ=ρ1+ρ2=−j0rcrv(r)−j20rcrv(r)⇒−ρv(r)=(j0+j20)rcr
−ρv(r)=(2j0−jcrarc)rcr
L’équation de Poisson s’écrit :
1rddr(rdVdr)+ρ(r)ε0=0
et le théorème de l’énergie cinétique :
v(r)=√2em[V0+V(r)].
Si r < rmin, ρ(r)=−1r√m2e2j0rc−jcra√V(r)+V0 et si r > rmin, ρ(r)=−1r√m2ejcra√V(r)+V0 d’où :
r<rmin:ddr(rdVdr)=1ε0√m2e2j0rc−jcra√V(r)+V0 et r>rmin:ddr(rdVdr)=1ε0√m2ejcra√V(r)+V0
En plus, il faut imposer V(r) et dV / dr fonctions continues de r en rmin et V(rc) = 0, V(ra) = U.
Remarque : on peut également supposer d’emblée, par analogie avec le cas plan, que rc et rmin << ra ; il ne reste à étudier que le cas r > rmin ≈ 0 ; il reste la seconde des deux équations avec les conditions :
V(0)+V0=0,(dVdr)r=0=0, V(ra) = U.
Analyse dimensionnelle : une quelconque des deux équations précédentes montre que :
raε0L√m2eI[V(r)+V0]3/2
est une grandeur de dimension nulle ; c’est la seule grandeur physique qui intervient dans le phénomène ; d’après le théorème Π , elle est constante d’où :
I=p[V(r)+V0]3/2
avec p constante définie par les caractéristiques géométriques de la diode cylindrique.
12) Pour x > 0, pour la charge − e en x = + a et le plan au potentiel nul d’abscisse x = 0 ou pour la charge − e en x = + a et la charge + e en x = − a, on a ΔV = 0 (sauf à l’endroit de la charge +q) et V = 0 sur le plan x = 0 ainsi que sur une demi sphère centrée en x = 0 de rayon tendant vers l’infini ; il s’agit d’un problème de Dirichlet : en vertu du théorème d’unicité, la fonction potentiel pour x > 0 est la même ; le champ électrique est donc le même. Le champ électrique total est le champ →E existant avant sortie de l’électron augmenté du champ de l’électron et de son image par rapport à la cathode.
13) La force exercée par l’image sur l’électron et l’énergie potentielle dont elle dérive sont :
→f=−e24πε0(2x)2→ex et Ep=−e24πε0(4x)
L’énergie de l’électron est :
W=−eEx−e216πε0x⇒ W=−eEx−e216πε0x
La valeur maximale de W est obtenue si :
eEx=e216πε0x ⇒ x=xm=√e16πε0E et Wmax=−e√eE4πε0 avec E=Ud.
La valeur maximale de W sans tenir compte de l’image est nulle ; son abaissement s’écrit :
ΔW=e216πε0xmin+eExmin⇒ΔW=2eExmin=(e3E4πε0)1/2
14) Les électrons obéissent, dans le métal, à une loi statistique de type Fermi-Dirac, avec une dépendance en température prédominante dans un facteur exponentiel exp[− (E-E0)/ kT ] où E est l’énergie de l’électron dans le métal et E0 l’énergie maximale possible de l’électron lié au métal ; seuls les électrons ayant une énergie suffisante pourront vaincre la barrière de potentiel Wmax − E0 s’opposant à leur sortie et se retrouver à l’état libre. La densité de courant est :
j′0=j0exp(ekT√eU4πε0d).
L’intensité du courant de saturation est :
I′sat=j′0S=j0Sexp(ekT√eU4πε0d)=1,2.10−2exp(0,031√U)
alors que l’équation de la caractéristique hors saturation est I=1,75.10−4(U+0,1)3/2.
Pratiquement les deux courbes se coupent pour U≈18V et I=I′sat≈1,35.10−2A
Alors que pour U = 200 V, I=1,9.10−2A ; d’où l’allure de la caractéristique :
Le plateau de saturation monte lentement. En réalité le point anguleux n’existe pas.
Pour U = 20 V : xm=6,0.10−8m et pour U = 200 V : xm=1,9.10−8m
La vitesse de départ des électrons vaut :
v0=√2eV0m=1,87.105m.s−1.
et la densité en électrons :
n0=j0ev0=1,34.1017électrons par m3.
La distance entre électrons est de l’ordre de l=1n1/30⇒l≈2.10−6m
Il fallait en effet considérer l’électron isolé.
15) UA=a(1+εcosωt)cosΩt=a[cosΩt+ε2cos(Ω−ω)t+ε2cos(Ω+ω)t].
Si on utilise seulement des résistances, capacités et inductances, on construit un filtre linéaire qui ne peut que provoquer un appauvrissement du spectre en supprimant ou affaiblissant certaines des composantes sinusoïdales du signal ; en aucun cas, à partir du signal donné, on ne peut obtenir un signal constant et un signal sinusoïdal de pulsation ω. On ne peut obtenir que des sommes pondérées de signaux sinusoïdaux de pulsation Ω , Ω −ω , Ω +ω.
16) La diode réalise un redressement simple alternance du signal ; à partir de l’état de tension VA maximale, le condensateur C étant chargé, VA va diminuer mais alors le condensateur se décharge exponentiellement et lentement dans la résistance R ce qui s’oppose à la diminution rapide de VB d’autant mieux que la constante de temps RC est élevée devant la période T = 2π / Ω du signal modulé :
RC>>2πΩ
La tension VB aux bornes du condensateur diminue un peu mais se maintient pratiquement à une valeur voisine de VB max. Alors, à des variations de haute pulsation Ω près et de très faible amplitude, il ne subsiste que le signal de fréquence ω.
Sur les courbes ci-après, on a représenté le signal après redressement simple alternance et filtrage des hautes fréquences par le circuit R , C de constante de temps élevée. La courbe résultante est en pointillé sur la seconde figure et s’approche précisément de a(1+εcosωt) si la décharge exponentielle est très lente.
17) Pour ne pas perdre l’information contenue dans la fonction modulatrice de basse fréquence, il faut :
RC<<2πω
18) Remarquons que R << 1/Cω . Pour déterminer la tension basse fréquence aux bornes de R, la capacité n’intervient pratiquement pas. La diode présente une résistance r en sens conducteur ; il se produit une chute de tension dans cette résistance : la tension redressée est réduite dans le diviseur de tension r, R dans le rapport R / (R + r). Il faut donc pour éliminer cet effet que r<<R. En fin de compte, il faut 10−8s<RC<10−4s soit RC≈10−6s et en prenant comme résistance de la diode la valeur trouvée dans la question n° 9 :
R>>3,6.103Ω par exemple R=50000Ω et donc C=20pF
19) Le condensateur est plan de capacité :
Γ=ε0Sd=0,13pF
Si la diode est passante, plus la fréquence est élevée, plus l’impédance de la capacité Γ est faible et mieux c’est ; si la diode est bloquante, elle est remplacée par Γ ; la tension HF ne doit pas être transmise ; or en HF, la capacité C a une impédance nettement inférieure à R ; il reste donc un pont capacitif diviseur de tension fait de C en série avec Γ ; il faut :
ΓC+Γ<<1 soit Γ<<C
ce qui est réalisé ; il n’y a aucune condition sur la fréquence HF.
20) Le temps de transfert des électrons est environ 10−9 s, dix fois plus petit que la période T = 10−8 s. Il ne faut pas dépasser la centaine de mégahertz pour la fréquence de la porteuse.
1) Les équations de Maxwell dans le vide, en présence d’un courant, s’écrivent
div→E=ρε0, div→B=0, →rot→E=−∂→B∂t,→rot→B=μ0(→j+ε0∂→E∂t).
2) Si le métal est parfait, ce qu’on suppose, le champ électrique dans le vide, au voisinage de la paroi, est normal à la paroi alors que le champ magnétique lui est tangentiel.
3) →rot→rot→E=→graddiv→E−Δ→E=−Δ→E et →rot→rot→E=−∂→rot→B∂t=−→rot∂→B∂t=−μ0(∂→j∂t+ε0∂2→E∂t2) d’où en supposant →gradρ=→0 :
Δ→E−1c2∂2→E∂t2=μ0∂→j∂t
et en projection sur l’axe des z :
ΔEz−1c2∂2Ez∂t2=μ0∂j∂t
4) Le champ électrique est supposé selon l’axe des z et indépendant de z, ce qui implique :
div→E=0 ⇒ ρ=0 et forcément →gradρ=→0.
Le champ électrique obéit à l’équation :
∂2E∂x2+∂2E∂y2−1c2∂2E∂t2=μ0∂j∂t ⇒j=j(x,y,t)
et aux conditions aux limites :
E(0,y,t)=E(a,y,t)=0 et E(x,0,t)=E(x,b,t)=0.
On prolonge la fonction E définie sur l’intervalle [0, a]×[0, b] par une fonction périodique impaire en x et y : la période en x doit être prise égale à 2a et de même la période en y doit être prise égale à 2b. On peut alors développer E en série de Fourier de x (à y et t donnés) : le développement ne comporte que des termes impairs en x et s’écrit :
E=∞∑p=1Ep(y,t)sin(2πpx2a).
Alors, il suffit de développer les Ep(y,t) , fonctions impaires de y, de période 2b, en série de Fourier, à t donné :
Ep(y,t)=∞∑q=1Epq(t)sin(2πqy2b)
et en remplaçant dans l’expression précédente, on obtient une série double de Fourier :
E=∞∑p=1∞∑q=1Epq(t)sin(2πpx2a)sin(2πqy2b).
Il faut que j ait un développement en série double de Fourier du même type que celui de E car dans l’équation différentielle il n’existe pas de dérivées premières de E par rapport à x et y :
j=∞∑p=1∞∑q=1jpq(t)sin(2πpx2a)sin(2πqy2b).
On reporte les développements dans l’équation différentielle en E et on identifie terme à terme, d’où :
−[1c2d2Epq(t)dt2+π2(p2a2+q2b2)Epq(t)]=μ0djpq(t)dt
d2Epq(t)dt2+π2c2(p2a2+q2b2)Epq(t)=0.
La solution est sinusoïdale de pulsation et fréquence :
ωpq=πc√p2a2+q2b2 et νpq=c2√p2a2+q2b2
Puisque a = b, la plus petite des fréquences propres est
ν11=ca√2
et la fréquence immédiatement supérieure, avec p et q strictement positifs, s’écrit :
ν12=ν21=c√52a.
En application numérique :
ν11=3,03.109Hz
6) Sur l’intervalle [0, a]×[0, b], j(x, y, t) = 0 sauf sur la surface s = δxδy centrée sur le point (a/2, b/2) où elle vaut −I(t) / s (en supposant que I(t) et j(x,y,t) sont de signes contraires afin de retrouver le signe de la formule à démontrer, mais ce n’est pas logique). On intègre la fonction ainsi définie sur le domaine [0, a]×[0, b] après multiplication par sin(mπ x / a) sin(nπ y / b) ce qui donne comme résultat −I(t) sin(mπ / 2) sin(nπ / 2) ; de même, on multiplie le développement en série de Fourier par le même facteur et on intègre sur le même domaine : en identifiant les deux résultats, on obtient :
−I(t)sinmπ2sinnπ2=∞∑p=1∞∑q=1jpq(t)a∫x=0sin(mπxa)sin(pπxa)dxb∫y=0sin(mπyb)sin(mπyb)dy.
Chacune des deux intégrales est nulle sauf si m = p et n = q et alors elles valent a/2 et b/2. D’où :
I(t)sinpπ2sinqπ2=−ab4jpq(t)
et donc jpq(t) est nul si p ou q sont impairs et non nul si p et q sont pairs :
Seuls les modes caractérisés par petqpairs sont couplés au courant.
On aurait pu utiliser directement la formule :
jpq=22a22b2a∫x=02b∫y=0j(x,y,t)dxdy=2a2ba∫x=0b∫y=0j(x,y,t)dxdy.
On pose p=2k+1 , q=2l+1 :ε=+1 si k et l sont de même parité et −1 sinon, on obtient :
[1c2d2dt2+π2(p2a2+q2b2)]Epq(t)=4εμ0abdIdt
L’énonce comporte une erreur car ε est omis mais pour le mode (1,1) : ε = 1 ; elle n’est pas gênante.
7) Par application du théorème de l’énergie cinétique à un électron
12mv20=eU ⇒ v0=√2eUm=5,3.107m.s−1
Le temps de traversée de la cavité est de l’ordre de :
Δt=δv0=5,7.10−11s
La période du mode (1,1) est T = 3,3.10−10 s : le temps de passage d’un électron est de l’ordre du sixième de la période du mode : l’approximation consistant à négliger le temps de passage devant la période est valable à 17 % près.
mdvdt=−eE11(t)⇒δv=−eE11(t)mΔt=−eδE11(t)mv0 ou δv=−δ√e2mUE11(t)
9) Ensuite, chaque électron est freiné dans le champ électrique engendré par la d.d.p. U + U ’, s’arrête puis repart en sens contraire pour revenir dans la cavité avec la vitesse de départ v0 + δ v(t) ; le temps d’aller-retour s’obtient par application du théorème de la quantité de mouvement :
mdvdt=−e(U+U′)d ⇒ v(t)−[v0+δv(t)]=−e(U+U′)tmd.
La vitesse s’annule quand il y a rebroussement à tmax :
tmax=md[v0+δv(t)]e(U+U′)
et la durée d’aller-retour est le double de tmax :
t′−t=2md[v0+δv(t)]e(U+U′)
10) La durée de traversée de la cavité, au deuxième ordre près en δ , ne dépend pas du temps ; une charge δq qui entre en z = 0 en une durée donnée ressort en z = δ en une durée égale : l’intensité du courant du faisceau électronique entrant en z = 0 est I0, c’est aussi son intensité en z = δ.
Après la cavité, une charge δq part de z = δ à la date t en une durée dt , l’intensité étant I0, et y revient à la date t’ en une durée dt’, l’intensité étant I’(t’), telles que :
δq=I0dt=I′(t′)dt′.
En termes d’intensités en z = δ :
I0=δqdt,I′(t′)=δqdt′, I′(t′)=I0dtdt′
A l’aller et au retour, la vitesse a même module v0 + δ v(t) mais a changé de sens ; en appelant ρ la densité de charge au départ en z = δ et ρ’(t’) la densité de charge au retour, on a :
δq=ρs[v0+δv(t)]dt=ρ′(t′)s[v0+δv(t)]dt′ et donc ρ′(t′)=ρdtdt′
L’intensité totale à la date t’ en z = δ et donc l’intensité à la même date en z = 0, puisque la densité de courant totale ne dépend pas de z par hypothèse, s’écrivent :
I(t′)=I0−I′(t′)=I0(1−dtdt′)=I0[1−ρ′(t′)ρ]
Au premier ordre en δ , la modulation de l’intensité se fait uniquement en densité : les électrons se regroupent par paquets et chaque paquet en repassant dans la cavité excite les oscillations de la cavité. Il existe également une modulation en vitesse mais qui intervient au second ordre en δ et dont on ne tient pas compte. Il faut différentier la relation entre t et t’ obtenue dans la question n° 9 pour obtenir le rapport dt / dt’ :
dt′dt=1+2mde(U+U′)d(δv(t))dt=1−2dδU+U′√m2eUdE11(t)dt
et en supposant que dt’/ dt ne diffère que peu de l’unité, au second ordre près en δ :
dtdt′≈1+2dδU+U′√m2eUdE11(t)dt et I(t′)=−2dδI0U+U′√m2eUdE11(t)dt
L’équation différentielle faisant figurer t et t’ s’écrit en utilisant l’équation différentielle démontrée dans la question n° 6 avec la substitution t → t’ :
d2E11(t′)dt′2+ω211E11(t′)=4μ0c2abdI(t′)dt′=−8dδI0ε0ab(U+U′)√m2eUddt′(dE11(t)dt)
11) Par hypothèse :
E11(t)=E11(t′)e−iϕ
et dans la dérivation par rapport à t, en confondant dt’ et dt, ce qui est légitime au second ordre près en δ , on obtient l’équation différentielle ordinaire :
d2E11(t′)dt′2+ω211E11(t′)=−8dδI0ε0ab(U+U′)√m2eUe−iϕd2E11(t′)dt′2
(1+8dδI0ε0ab(U+U′)√m2eUe−iϕ)d2E11(t′)dt′2+ω211E11(t′)=0
12) On cherche des solutions en ept ; l’équation caractéristique s’écrit :
p2=−ω2111+8dδI0ε0ab(U+U′)√m2eUe−iϕ ⇒p≈±iω11(1−8dδI0ε0ab(U+U′)√m2eUe−iϕ)
La partie réelle de p représente le coefficient d’amplification η et sa partie imaginaire la pulsation d’oscillation ωr :
η=∓ω118dδI0ε0ab(U+U′)√m2eUsinϕ et ωr=±ω11(1−8dδI0ε0ab(U+U′)√m2eUcosϕ).
Application numérique : on doit prendre la valeur de ωr positive ou sa valeur négative mais pas les deux car on va voir dans la question n° 13 que ϕ=ωr(t′−t) et de ce fait on choisit un des deux signes ; on choisit : η=−9,4.108I0sinϕ et ωr=ω11(1−4,9.10−2I0cosϕ). Pour une intensité de l’ordre du nanoampère, la constante de temps est de l’ordre de la seconde et la pulsation est pratiquement égale à ω11. La solution est de la forme E11(t′)=Aeηteiωrt′. On n’a pas superposition des deux solutions car on a fait le choix a priori d’une des deux valeurs possibles de ϕ . Le champ électrique diverge si η > 0 donc si sinϕ < 0 ; alors l’état de champ électrique infiniment petit est instable : la cavité oscille.
14) Dans le plan xOy, la projection de la trajectoire est un cercle de rayon R=mv⊥eBmais selon Oz le mouvement est uniformément accéléré : la trajectoire est une hélice circulaire de pas variable. Le mouvement selon Oz n’est pas affecté par →v⊥. Le champ magnétique évite de perdre des particules s’il est assez intense et que R<√s alors tous les électrons arrivent sur la cathode ; par exemple, si v⊥≈√2eV0met R≈1mmalors B≈10−3Test réalisable ; cependant, la vitesse v// n’est pas nulle et présente une certaine dispersion.